СПОНТАННАЯ НАМАГНИЧЕННОСТЬ – самопроизвольная намагниченность.

. Д.М. Печерский .

Смотреть что такое "СПОНТАННАЯ НАМАГНИЧЕННОСТЬ" в других словарях:

- – собственная намагниченность магнитного вещества, не зависящая от внешних условий. Фундаментальная характеристика материала. В реальных материалах из за стремления к минимуму энергии образуются области самопроизвольной намагниченности – домены,… … Палеомагнитология, петромагнитология и геология. Словарь-справочник.

МАГНИТНЫЕ ЖИДКОСТИ - ультрадисперсные устойчивые коллоиды ферро или ферримагнитных однодо менных частиц, диспергированных в разл. жидкостях и совершающих интенсивное броуновское движение. Магнитная проницаемость ц таких коллоидов достигает 10, тогда как у обычных… … Физическая энциклопедия

Мультиферроики - Мультиферроиками (или сегнетомагнетиками в советской литературе) называют материалы, в которых сосуществуют одновременно два и более типов «ферро» упорядочения: ферромагнитное (англ. ferromagnetic), сегнетоэлектрическое (англ. ferroelectric) и… … Википедия

Ферримагнетизм - магнитное состояние вещества, при котором элементарные магнитные моменты (См. Магнитный момент), ионов, входящих в состав вещества (ферримагнетика (См. Ферримагнетики)), образуют две или большее число подсистем – магнитных подрешёток.… … Большая советская энциклопедия

МАГНЕТИЗМ - 1) особая форма вз ствия между электрич. токами, между токами и магнитами (т. е. телами с магнитным моментом) и между магнитами; 2) раздел физики, изучающий это взаимодействие и св ва в в (магнетиков), в к рых оно проявляется. Основные проявления … Физическая энциклопедия

ИЗИНГА МОДЕЛЬ - предельно упрощённая модель магнетика в виде системы магн. диполей (спинов), расположенных в узлах кристаллич. решётки. В каждом узле с номером k спин может быть направлен вверх (sk=l) или вниз (sk= 1). В микроскопия, состоянии системы заданы… … Физическая энциклопедия

Магнетизм - Классическая электродинамика … Википедия

ФЕРРОМАГНЕТИК - вещество, в к ром ниже определённой темп ры (Кюри точки 0) устанавливается ферромагн. порядок магнитных моментов атомов или ионов (в неметаллич. кристаллах) или магн. моментов коллективизир. электронов (в металлич. кристаллах; (см.… … Физическая энциклопедия

НАМАГНИЧИВАНИЕ - процесс создания намагниченности в материалах (г. п., м лах). У диамагнитных материалов результирующий магнитный момент в отдельных атомах (молекулах) равен нулю и намагниченность возникает за счет ларморовской прецессии электронных орбит в… … Геологическая энциклопедия

МАГНИТНОЕ НАСЫЩЕНИЕ - состояние парамагнетика или ферромагнетика, при к ром его намагниченность J достигает предельного значения J? намагниченности насыщения, не меняющейся при дальнейшем увеличении напряжённости намагничивающего поля. В случае ферромагнетиков J?… … Физическая энциклопедия

Наличие у вещества магнитных свойств проявляется в изменении параметров магнитного поля по сравнению с полем в немагнитном пространстве. Происходящие физические процессы в микроскопическом представлении связывают с возникновением в материале под воздействием магнитного поля магнитных моментов микротоков , объёмная плотность которых называется вектором намагниченности .

Возникновение намагниченности в веществе при помещении его в объясняется процессом постепенной преимущественной ориентации магнитных моментов циркулирующих в нём микротоков в направлении поля. Подавляющий вклад в создание микротоков в веществе вносит движение электронов : спиновое и орбитальное движение связанных с атомами электронов, спиновое и свободное движение электронов проводимости.

По магнитным свойствам все материалы подразделяются на парамагнетики , диамагнетики , ферромагнетики , антиферромагнетики и ферриты . Принадлежность материала к тому или иному классу определяется характером отклика магнитных моментов электронов на магнитное поле в условиях сильных взаимодействий электронов между собой в многоэлектронных атомах и кристаллических структурах.

Диамагнетики и парамагнетики относятся к материалам со слабыми магнитными свойствами. Значительно более сильный эффект намагничивания наблюдается у ферромагнетиков.

Магнитная восприимчивость (отношение абсолютных значений векторов намагниченности и напряженности поля) у таких материалов положительная и может достигать нескольких десятков тысяч. У ферромагнетиков образуются области самопроизвольной спонтанной однонаправленной намагниченности - домены.

Рассмотренные нами прецизионные методы измерения дают возможность определять спонтанную намагниченность, которая, как известно, является одной из важнейших характеристик ферромагнитного вещества. Особый интерес представляет знание зависимости спонтанной намагниченности от температуры и структуры вещества. Спонтанную намагниченность можно определять несколькими методами.

Если известна зависимость намагниченности от напряженности магнитного поля, то в области температур, не очень близких к точке Кюри, экстраполяция ее линейной части при дает значение спонтанной намагниченности. Можно эту величину определить на основании закона подхода к насыщению, для чего используют известную формулу, которая имеет вид

где намагниченность насыщения при данной температуре, спонтанная намагниченность, а - константа, связанная с процессом технического намагничивания.

Эти два метода, как правило, применяются при низких температурах

При температурах, лежащих в непосредственной близости к ферромагнитной точке Кюри, большую роль играет истинная намагниченность, зависимость которой от напряженности магнитного поля может иметь сложный характер. Определение величины вблизи может быть выполнено на основании изучения магнито-калорического эффекта или методом «линии равной намагниченности», который был предложен Вейссом и Форрером . По этому методу при различных полях определяют зависимость о от а затем графически находят температуру, при которой намагниченность о имеет равную величину. Строят кривые и при определяют значение температуры, которая соответствует одинаковым значениям намагниченности. Эта величина численно равна спонтанной намагниченности вещества.

Изменение температуры вещества вблизи при адиабатическом намагничивании связано со спонтанной намагниченностью следующим соотношением:

где С - числовой коэффициент .

Таким образом, зная зависимость магнитокалорического эффекта от которая имеет в сильных полях линейный вид, и экстраполируя ее на ось абсцисс, можно найти значение квадрата спонтанной намагниченности. Этим методом была определена температурная зависимость спонтанной намагниченности у никеля , железа и у некоторых сплавов медно-никелевой системы . Величину спонтанной намагниченности можно также определять по гальваномагнитному эффекту и по данным измерения магнитострикции парапроцесса.

Белов и Горяга предложили определять спонтанную намагниченность вблизи ферромагнитной точки Кюри из кривых истинного намагничивания, по так называемому методу термодинамических коэффициентов. Термодинамическое рассмотрение ферромагнитного превращения приводит к определенной зависимости между намагниченностью и напряженностью магнитного поля, которая имеет вид

где термодинамические коэффициенты, зависящие в общем случае от температуры и давления. Экстраполяция прямых до пересечения с одной из осей, на которой отложены дает величину квадрата спонтанной намагниченности.

Для характеристик магнитных веществ большое значение имеет ферромагнитная температура Кюри, при которой спонтанная намагниченность становится равной нулю. Температуру Кюри можно определить из чисто магнитных измерений. Экспериментально одним из описанных выше методов находят температурную зависимость намагниченности и из крутой части кривой методом экстраполяции этой зависимости к оси определяют температуру Кюри.

В практике для определения температуры Кюри часто используют магнитометрические измерения, когда находится по максимуму намагниченности в слабых полях или по максимуму производной намагниченности от температуры в более сильных полях. При этих измерениях исследуемый образец помещают в нагревательную печь, которая расположена внутри намагничивающей катушки магнитометра. После размагничивания образца задают значение магнитного поля и замечают отклонение по шкале магнитометра, которое будет пропорционально намагниченности образца. Медленно нагревая образец, через определенные промежутки времени записывают величину отклонения.

Эффект возрастания восприимчивости ферромагнетиков в слабых магнитных полях с ростом температуры может быть использован для определения точки Кюри, если применить слабое переменное магнитное поле. Для этой цели используют намагничивающую катушку, которая питается переменным током с частотой

Измерительную обмотку можно намотать на кварцевую трубку, в которую помещают исследуемый образец. Трубку вместе с образцом помещают в переменное магнитное поле. Измерение э. д. с. индукции, которая возникает в измерительной обмотке, можно производить с помощью катодного вольтметра. Температуру Кюри фиксируют по резкому спаду показания катодного вольтметра при нагревании исследуемого образца. Эту температуру также можно определить при исследовании температурной зависимости магнитострикции, гальваномагнитного эффекта, коэрцитивной силы и других магнитных характеристик.

Герлах предложил определять температуру Кюри по максимуму аномалий немагнитных физических свойств ферромагнитных веществ (теплоемкость, температурный коэффициент сопротивления, термо-э. д. с. и др.).

Метод термодинамических коэффициентов, примененный впервые Беловым с сотрудниками для определения температуры Кюри, основывается на том, что коэффициент а в формуле (6.10) в точке Кюри обращается в нуль. Таким образом, зная связь между намагниченностью и магнитным полем которая имеет вид (6.10), можно определить значение коэффициента а при различных температурах. Для этого строят зависимость - При получим значение температуры Кюри для данного ферромагнитного материала.

В методе Фалло и Форрера (см. ) ферромагнитную точку Кюри находят по измерению пары сил, которая действует на исследуемый образец, помещенный в магнитное поле. В этом методе образец в форме цилиндра подвешивают на двух металлических нитях, при этом ось образца составляет с направлением поля угол 45°. Вращающий момент пары сил имеет в таком положении максимальное значение. Отклонение подвижной системы приборов отмечают при помощи зеркального отсчета. Так как при этом осуществляется компенсация внешнего поля размагничивающим полем образца, то в точке Кюри имеет место резкое уменьшение отклонения подвижной системы.

Таточенко и Лындйн разработали фазовоимпульсный метод определения температуры Кюри. В их методе исследуемый образец помещается в соленоид, индуктивность которого в точке Кюри резко меняется. Другие Методы определения ферромагнитной точки Кюри описаны в работах .

«ЛЕКЦИЯ 4 Магнитное поле в веществе магнитная индукция B. Вектор намагниченности M. Спонтанная намагниченность. Ферромагнетизм. Диамагнетики. Левитация в магнитном поле. Парамагнетики. ...»

Д. А. Паршин, Г. Г. Зегря Физика Магнитостатика Лекция 4

Магнитное поле в веществе магнитная индукция B. Вектор

намагниченности M. Спонтанная намагниченность. Ферромагнетизм. Диамагнетики. Левитация в магнитном поле. Парамагнетики. Магнитная восприимчивость. Диамагнетизм. Формула

Ланжевена. Парамагнетизм. Закон Кюри. Методы измерения

статической магнитной восприимчивости. Адиабатическое размагничивание парамагнетиков. Получение сверхнизких температур.

Магнитное поле в веществе магнитная индукция B Переходя к рассмотрению магнитных явлений в веществе, начнем прежде всего с введения общепринятых обозначений. Пусть микроскопическое магнитное поле в среде обозначается через h(r, t). Понятно, что использование этого поля при рассмотрении магнитных явлений в веществе неудобно. Это величина микроскопическая и очень быстро меняется от точки к точке и со временем в силу неоднородного микроскопического распределения в пространстве плотности заряда и микроскопических токов (от движущихся в атоме по своим орбитам электронов).

Поэтому, так же, как мы поступали в электростатике диэлектриков, введем среднее магнитное поле, усредненное по физически бесконечно малому объему V (но содержащему большое число частиц атомов).

По иронии судьбы такое среднее магнитное поле в веществе называется не магнитным полем, а магнитной индукцией и обозначается буквой B B= h(r)dV, (V 0). (1) V V Напомним, что в электростатике за средним значением электрического поля в веществе было сохранено то же название и та же буква E. А электрическая индукция D = E + 4P это совсем другая величина. А вот с магнитным полем получилась такая неувязка. И, поскольку, это неправильное обозначение широко используется во всем физическом мире уже очень продолжительное время мы не будем совершать революций и исправлять эту ”ошибку” в обозначениях, а будем следовать тем же путем.

Д. А. Паршин, Г. Г. Зегря Физика Магнитостатика Лекция 4 Итак, средняя напряженность магнитного поля в веществе называется магнитной индукцией B.

Вектор намагниченности M. Спонтанная намагниченность. Ферромагнетизм Описание магнитных явлений в веществе отчасти сходно с описанием явлений электрических. Там, как вы помните, мы вводили понятие вектора поляризации электрического дипольного момента единицы объема вещества P. Аналогичная физическая величина в физике магнетизма называется намагниченностью и обозначается буквой M. Она представляет собой магнитный дипольный момент единицы объема вещества.

Здесь необходимо сразу же отметить, что в отличие от электрических явлений в веществе, где в большинстве случаев поляризации P было достаточно, чтобы характеризовать электрическое состояние вещества, намагниченность M уже не характеризует полностью магнитное состояние (магнитный порядок) вещества. Однако мы с вами пока не будем этого обсуждать, а начнем с простейших примеров.

В недалеком прошлом материалом, обладающим наиболее сильными магнитными свойствами, разумеется, было железо. Подобными же магнитными свойствами обладают еще такие элементы, как никель, кобальт и (при достаточно низких температурах, ниже 16 C) гадолиний и другие редкоземельные металлы, а также некоторые особые сплавы. Характерной особенностью всех этих веществ является то, что в них существует, как говорят, спонтанная намагниченность. То есть, намагниченность M в веществе отлична от нуля и велика даже в отсутствие внешнего магнитного поля. Такие вещества обычно сами являются источниками магнитного поля. Из них делают магниты. В настоящее время наиболее сильные постоянные магниты изготавливают из редкоземельного сплава неодима, железа и бора, Nd2 Fe14 B рис. 1. Они применяются в производстве накопителей на жестких дисках для персональных компьютеров и в магниторезонансных томографах. Их можно также использовать для развлечений 1.

Такой вид магнетизма называется ферромагнетизмом. Это достаточно сложное и удивительное явление, к которому мы вернемся позже.

1 см. сайт: http://www.magnitos.ru/index.php?ukey=home и интересные видео:

http://www.youtube.com/watch?v=2yKlUwpHuo0&feature=related http://www.youtube.com/watch?v=LohMPKPLLE4&feature=related http://www.youtube.com/watch?v=uET76b7GtXU

–  –  –

Рис. 1: Шары из NdFeB. Притягиваются друг к другу с силой 5.6 кг. Разъединить два таких шара довольно трудно. Настолько сильны, что могут примагничиваться друг к другу через ладонь взрослого человека. В связи с этим довольно опасны, так как могут нанести серьезные телесные повреждения! Обращаться с большой осторожностью!

Сейчас же мы займемся обычными (в магнитном смысле) веществами.

Хотя, магнитные эффекты в них в тысячи или даже в миллионы раз слабее, чем в ферромагнитных материалах.

Диамагнетики. Левитация в магнитном поле Этот слабый магнетизм бывает двух сортов. Некоторые материалы притягиваются магнитным полем, другие же отталкиваются им. В этом заключается отличие от электрического эффекта в веществе, который всегда приводит к притяжению нейтральных диэлектриков к заряду любого знака. Магнитный эффект имеет таким образом два знака. Это легко продемонстрировать с помощью сильного электромагнита, один из полюсных наконечников которого заострен (поэтому около него имеется сильное магнитное поле), а другой плоский рис. 2. Так, цилиндр, выточенный из висмута, слабо отталкивается заостренным концом, а цилиндр из алюминия наоборот будет им притягиваться. Все ферромагнитные материалы (если они не намагничены) всегда очень сильно притягиваются заостренным концом.

Вещества, которые отталкиваются подобно висмуту, называются диамагнетиками. Висмут один из сильнейших диамагнетиков, но даже и его магнитный эффект очень слаб. К диамагнетикам относятся вода, хлористый натрий, кварц, инертные газы, азот, водород, кремний, фосфор, висмут, цинк, медь, свинец, золото, серебро, графит, алмаз, а также многие другие, как органические, так и неорганические, соединения.

–  –  –

Рис. 2: Взаимодействие с магнитным полем парамагнетиков и диамагнетиков.

Человек в магнитном поле ведет себя как диамагнетик. Диамагнетики способны левитировать 2 в достаточно сильном магнитном поле рис. 3 и рис. 4.

–  –  –

Парамагнетики. Магнитная восприимчивость Вещества, которые притягиваются подобно алюминию, называются парамагнетиками. К парамагнетикам относятся алюминий (Al), платина (Pt), многие другие металлы (щелочные и щелочно-земельные металлы, а также сплавы этих металлов), кислород (О2), оксид азота (NO), оксид марганца (MnO), хлорное железо (FeCl2) и др.

http://netti.nic.fi/~054028/images/Levizo1Koe1.avi, http://netti.nic.fi/~054028/images/LevitorMK1.0-1.mpg

–  –  –

Разница между этими двумя типами материалов (диамагнитными и парамагнитными) проявляется, если мы запишем выражение для намагниченности M в магнитном поле B (подобное тому, которое писали для плотности поляризации P в электрическом поле E) M = B. (2) Здесь коэффициент пропорциональности называется магнитной восприимчивостью 3. Так вот, у диамагнетиков 0, а у парамагентиков 0.

Кратко, суть парамагнетизма и диамагнетизма заключается в следующем 4. Атомы многих веществ не имеют постоянных магнитных моментов, поскольку спиновые и орбитальные моменты количества движения электронов взаимно компенсируют друг друга. Если вы теперь включаете магнитное поле, то внутри атома по индукции генерируются слабые дополнительные токи. В соответствие с законом Ленца, эти токи направлены так, чтобы сопротивляться увеличивающемуся магнитному полю. Таким образом, наведенный магнитный момент атомов направлен Необходимо отметить, что наиболее общий вид линейной связи между двумя векторами M и B выглядит так (в тензорных обозначениях)

–  –  –

где тензор 2-го ранга ik называется тензором магнитной восприимчивости. Он симметричен, ik = ki.

4 Термин парамагнетизм ввёл в 1845 году Майкл Фарадей, который разделил все вещества (кроме ферромагнитных) на диа- и парамагнитные.

–  –  –

противоположно приложенному магнитному полю, т. е. 0. В этом заключается суть явления диамагнетизма.

Однако, существуют и такие вещества, атомы которых обладают магнитным моментом. В них электронные спиновые и орбитальные моменты количества движения не скомпенсированы. Поэтому, помимо диамагнитного эффекта, который всегда присутствует, существует еще возможность выстраивания индивидуальных атомных магнитных моментов в одном направлении, по направлению внешнего магнитного поля (т. к.

энергия при этом минимальна). Очевидно, что в этом случае будет 0.

Необходимо отметить, что парамагнетизм, вообще говоря, достаточно слаб (а диамагнетизм еще слабее). Поэтому магнитная восприимчивость диа и парамагнетиков 1. Тепловое движение стремиться разрушить упорядоченное выстраивание атомных магнитиков. Отсюда так же следует, что парамагнитный вклад в обычно очень чувствителен к температуре. Парамагнитный эффект тем сильнее, чем ниже температура. У любого вещества с ненулевыми магнитными моментами есть как диамагнитный, так и парамагнитный эффекты, причем парамагнитный эффект обычно доминирует.

Вещество He Si H2 Ge N2 H2 O NaCl Bi C · 106 -2.02 -3.1 -4 -7.7 -12 -13.3 -30.3 -170 -450 Вещество Mg Na Rb K Cs Ca Sr U Pu · 106 13.25 16.1 18.2 21.35 29.9 44.0 91.2 414 627 Таблица 1: Магнитная восприимчивость некоторых диамагнетиков и парамагнетиков.

Диамагнетизм. Формула Ланжевена

–  –  –

на том или ином расстоянии от ядра. Поэтому, полученный результат необходимо усреднить. Учитывая,что в нашем случае 2 = x2 + y 2 и, что в случае сферического атома

–  –  –

Парамагнетизм. Закон Кюри В отличие от диамагнетиков, в парамагнетиках для вычисления парамагнитной восприимчивости p необходим термодинамический подход.

Тепловое движение атомов оказывает чрезвычайно сильное влияние на величину парамагнитной восприимчивости, уменьшая ее в сотни и тысячи раз по сравнению со значением при низких температурах, когда тепловое движение заморожено.

Итак, наша задача найти величину p M = p B (14) Поль Ланжевен (фр. Paul Langevin; 23 января 1872, Париж 19 декабря 1946, там же, прах перенесён в Пантеон) французский физик и общественный деятель. Создатель теории диамагнетизма и парамагнетизма (1903-1905). Иностранный член-корреспондент Российской АН (1924) и почетный член АН СССР (1929). Вот, что про Ланжевена говорил нобелевский лауреат П.Л.Капица:

http://vivovoco.rsl.ru/VV/PAPERS/KAPITZA/KAP_15.HTM

–  –  –

Методы измерения статической магнитной восприимчивости Если поместить магнитное вещество в магнитное поле, то плотность энергии (энергии, приходящейся на единицу объема тела) выразится формулой

–  –  –

V Таким образом, сила на образец будет действовать только в том случае, если поле B неоднородно в месте расположения образца. На этом и базируются основные методы измерения магнитной восприимчивости.

Рассмотрим один из них, называемый методом Гуи (Гюи) или методом длинного образца.

Исследуемый образец в виде длинного тонкого цилиндра с площадью поперечного сечения s помещается между полюсами магнита так, что один его конец находится между полюсами, а второй вне магнита. Образец подвешивается к одному из коромысел весов и в отсутствие поля весы

–  –  –

Адиабатическое размагничивание парамагнетиков. Получение сверхнизких температур Рассмотрим еще один термодинамический аспект задачи: поведение парамагнитного вещества в магнитном поле. Определим зависимость энтропии парамагнетика от магнитного поля и температуры. При этом по

–  –  –

где S0 = N ln(4), а C = N µ2 /3 постоянная в законе Кюри (= C/T).

Таким образом, энтропия парамагнетика понижается с увеличением магнитного поля (упорядочение в ориентации магнитных моментов) и повышается с увеличением температуры (разупорядочение).

Рассмотрим теперь процесс адиабатического размагничивания парамагнетика, помещенного во внешнее магнитное поле. Напомним, что адиабатическим называется процесс при котором тело теплоизолировано, а внешние условия меняются настолько медленно, что система в каждый момент времени находится в состоянии термодинамического равновесия. Одной из характерных особенностей адиабатического процесса является постоянство энтропии. Поэтому из условия S = const для парамагнетика следует, что B = const (45) T

–  –  –

Можно оценить температуру до которой возможно охлаждение. Достаточно просто получить температуру порядка 1 K путем откачки жидкого гелия. Если выбрать парамагнетик с |M| = max при B = 104 Гс (1 Тесла), то понижая магнитное поле до 1 Гс (магнитное поле Земли 1 Гс) возможно охлаждение до 104 К.

В приведенном выше простом рассмотрении при B = 0, S = const.

Однако, реально при T = 0 энтропия равна нулю. Ход ее температурной зависимости в нулевом и ненулевом магнитном поле приведен на рис. 9.

Используя затем ядерное адиабатическое размагничивание можно получить температуру порядка миллионных долей градуса Кельвина!

–  –  –

Величина намагниченности M определяется средней проекцией дипольного момента µ cos на направление магнитного поля B, умноженной на число диполей в единице объема N

–  –  –

Поль Ланжевен Поль Ланжевен (фр. Paul Langevin; 23 января 1872, Париж 19 декабря 1946, там же, прах перенесён в Пантеон) французский физик и общественный деятель, создатель теории диамагнетизма и парамагнетизма.

Член Парижской Академии наук (1934), член-корреспондент Российской академии наук (1924) и почётный член Академии наук СССР (1929), иностранный член Лондонского королевского общества (1928).

Биография Ланжевен родился в Париже в семье рабочего. Учился в Высшей школе промышленной физики и химии (ESPCI), затем в Высшей нормальной школе, по окончанию которой учился и работал в Кембридже, в Кавендишской лаборатории под руководством сэра Дж. Дж. Томсона. Занимался изучением электропроводности газов.

После возвращения в Сорбонну он в 1902 году под научным руководством Пьера Кюри получил докторскую степень. В 1904 году стал профессором физики в Коллеж де Франс. В 1926 году Поль Ланжевен возглавил Высшую школу промышленной

Д. А. Паршин, Г. Г. Зегря Физика Магнитостатика Лекция 4

физики и химии, в которой получил образование. В 1934 году становится членом Академии наук.

Известен своими работами по парамагнетизму и диамагнетизму, он разработал современную интерпретацию этого явления с точки зрения спинов электронов в атомах.

Его самая известная работа заключалась в применении ультразвука с использованием пьезоэлектрического эффекта Пьера Кюри. Во время Первой мировой войны он работал над обнаружением подводных лодок с помощью этих звуков. За свою карьеру Поль Ланжевен многое сделал и для распространения теории относительности во Франции, а также сформулировал Парадокс близнецов.

Общественная деятельность Один из активных участников созданной в 1898 году Лиги прав человека, президентом которой являлся в конце жизни. В молодости принимал активное участие в защите Дрейфуса, с чем и было связано его первое политическое выступление. Поддержал Октябрьскую революцию, в 1919 году был в числе основателей Кружка друзей новой России. Выступал за амнистию морякам французской эскадры, участвовавшим в восстании на флоте на Чёрном море и сорвавшим интервенцию сил Франции во время Гражданской войны в России. В том же 1920 году, являясь профессором высшего учебного заведения, осудил использование студентов в качестве штрейкбрехеров во время транспортной забастовки в Париже.

Занимался антифашистской деятельностью: выступал свидетелем на процессе Шварцбарда (1927), был одним из руководителей организованного в 1933 году Амстердамского антифашистского комитета, в 1934 году возглавлил Комитет бдительности интеллигентов-антифашистов. Поддерживая Социалистическую партию (СФИО), выступал как активный сторонник Народного фронта с коммунистами и партией радикалов, а также противник Мюнхенского пакта. В 1939 году основал и возглавил прогрессивный общественно-политический журнал Пансе (La Pensee). 20 марта 1940 года выступил в защиту незаконно арестованных 44 депутатов от Французской коммунистической партии на заседании военного трибунала.

Ланжевен был ярым противником нацизма, за что был снят с поста директора ESPCI правительством Виши после оккупации Франции нацистской Германией (восстановлен в должности в 1944 году). Имел возможность покинуть страну по приглашению советского физика П. Л. Капицы, но задержался, чтобы воспрепятствовать антисемитской кампании в Парижском университете. В октябре 1940 года был арестован фашистскими оккупантами, в декабре 1940 года выслан под надзор полиции в Труа, где занял место преподавателя физики в средней женской школе.

Семья Ланжевена принимала активное участие в Движении Сопротивления. Дочь Ланжевена была арестована и отправлена в Освенцим, где пробыла всю войну. Муж дочери, Соломон, известный коммунист и антифашист, был расстрелян немцами в 1942 году. Узнав о расстреле своего зятя, Ланжевен написал Жаку Дюкло письмо, в котором просил зачислить его в коммунистическую партию на то место, которое занимал Соломон.

Самому Ланжевену, жизни которого также угрожала опасность, удалось, несмотря на преклонный возраст, бежать через Альпы в Швейцарию с помощью участников Сопротивления в мае 1944 года. По возвращении в сентябре 1944 года в освобожденную Францию официально вступил в ряды ФКП. Совместно с психологом Анри Валлоном, также вступившим в компартию в годы войны, возглавил парламентскую комиссию по реформе системы образования. Бывал в СССР, где посещал Москву,

–  –  –

Харьков, Тбилиси. Первый председатель общества Франция СССР (1946).

Педагогическая деятельность Был научным руководителем Луи де Бройля. Диссертация Луи де Бройля, которую тот защищал в Сорбонне в 1924 году не была понята до конца комиссией из крупнейших учёных, в которую входил и Ланжевен. Однако именно Ланжевен послал диссертацию Луи де Бройля Эйнштейну.

1. Выведите формулу (51), вычислив простые интегралы.

Похожие работы:

«М. Г. ВЕСЕЛОВ Т Е О Р Е Т И Ч Е С К А Я Ф И З И К А В ПЕТЕРБУРГСКОМ Л Е Н И Н Г Р А Д С К О М УНИВЕРСИТЕТЕ Разделение физической науки на физику экспериментальную и физику теоретическую началось во второй половине XIX в. и связано с открытиями и разработкой таких общих теорий, как теория электромагнетизма и статистическая теория. Основоположники этих теорий - Джеймс Кларк Максвелл (1831-1879), Людвиг Больцман (1844-1901) и Джозайя Уиллард Гиббс (1839-1903). Разделение физики окончательно...»

«Кафедре Московского метеорологии государственного л ет и климатологии университета Е.В. Соколихина МЕТЕОРОЛОГИЯ В ЛИЦАХ МОСКВА - УДК 551.5 ББК 26.23 С59 Соколихина Е.В. Метеорология в лицах: 70 лет кафедре метеорологии и климатологии МоС59 сковского государственного университета. - М.: МАКС Пресс, 2014. - 232 с. ISBN 978-5-317-04860-0 «Метеорология в лицах» подготовлена к 70-летнему юбилею кафедры метеорологии и климатологии географического факультета Московского государственного университета....»

« геофизики УрО РАН. Екатеринбург: УрО РАН, 2008. ISBN 5-7691-1905-5 В книге изложена история Института геофизики УрО РАН, представлены основные научные и прикладные результаты, а также сведения о сотрудниках. Книга адресована широкому кругу читателей. Редакционная коллегия: П.С. Мартышко (ответственный редактор), В.И. Уткин, В.Т. Беликов,...»

«ПОЛЯ ДАЛЬНОДЕЙСТВИЯ И АСТРОЛОГИЯ В ИХ ВЗАИМОСВЯЗИ – КРАТКИЙ ОБЗОР РЕЗУЛЬТАТОВ НАУЧНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ Васильев Сергей Алексеевич, ВНИИГеофизика (retired), E-mail: [email protected], сайты: www.nonmaterial.narod.ru и www.nonmaterial.pochta.ru.1. ВВЕДЕНИЕ. Наука постепенно накапливает экспериментальные данные о существенном дистанционном воздействии планет и, даже, звёзд на земные процессы. При этом характерной особенностью является недостаточность энергии известных физике полей небесных тел для...»

« Института физики металлов и НИСО УрО РАН ФИЗИКА МЕТАЛЛОВ НА УРАЛЕ. История Института физики металлов в лицах. Ф 50 Екатеринбург: РИО УрО РАН, 2012 –496 с. ISBN 978-5-7691-2320-7 Сборник материалов, большинство из которых публикуется впервые, содержит сведения о жизни и научной деятельности ученых, стоявших у истоков науки о металлах на...»

«XIX Петербургские чтения по проблемам прочности, посвященные 130-летию со дня рождения академика АН УССР Н. Н. Давиденкова 13 – 15 апреля 2010 г. Санкт-Петербург СБОРНИК МАТЕРИАЛОВ Часть Научный Совет РАН по физике конденсированных сред Межгосударственный координационный Совет (МКС) по физике прочности и пластичности материалов Санкт-Петербургский государственный университет Санкт-Петербургский государственный политехнический университет Дом Ученых им. М. Горького РАН Учреждение Российской...»

« Александра Сергеевна МОЛЕКУЛЯРНО-МЕМБРАННЫЕ ЭФФЕКТЫ ДЕЙСТВИЯ ИОНОВ АЛЮМИНИЯ НА КЛЕТКИ КРОВИ Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата биологических наук по специальности 03.01.02 – биофизика Минск, 2015 Работа выполнена в лаборатории медицинской биофизики ГНУ «Институт биофизики и клеточной инженерии НАН Беларуси»...»

« обеспечение кадастра Конспект лекций Казань 2014 Безменов В.М Картографо-геодезическое обеспечение кадастра.Конспект лекций / Безменов В.М.; Казанский (Приволжский) федеральный университет.– Казань. – 39 с Аннотация Предлагаемые лекции предназначены для студентов, обучающихся по направлению «Геодезия и дистанционное зондирование»,...»

« 630090, Россия. «С еретиками в науке сущая беда. Их шпыняют, над ними надсмехаются, к ним относятся презрительно. Однако, статус еретика получает почти всегда тот ученый, который своими исследованиями оказался не попавшим в широкий поток традиционных считающихся правильными направлений и взглядов нормальной науки. В нормальной науке...»

« академии наук, заведующий лабораторией. Радикальные изменения, происходящие в мире, глубоко затронули многие традиционные государственные и общественные институты. Но, пожалуй, наибольшую трансформацию за последние полвека претерпела сфера организации научных исследований и ее место в структуре современного государства. Превращение науки в...»

2016 www.сайт - «Бесплатная электронная библиотека - Книги, издания, публикации»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам , мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.

Обратимся теперь к вопросу, почему в ферромагнитных материалах даже малые магнитные поля приводят к такой большой намагниченности. Намагниченность ферромагнитных материалов типа железа или никеля образуется благодаря магнитным моментам электронов одной из внутренних оболочек атома. Магнитный момент μ каждого электрона равен произведению q/2 m на g-фактор и момент количества движения J. Для отдельного электрона при отсутствии чисто орбитального движения g=2, а компонента J в любом направлении, скажем, в направлении оси z, равна ±h/2, так что компонента μ в направлении оси z будет

В атоме железа вклад в ферромагнетизм фактически дают только два электрона, так что для упрощения рассуждений мы будем говорить об атоме никеля, который является ферромагнетиком, подобно железу, но имеет на той же внутренней оболочке только один «ферромагнитный» электрон. (Все рассуждения нетрудно затем распространить и на железо.)

Все дело в том, что точно так же, как и в описанных нами парамагнитных материалах, атомные магнитики в присутствии внешнего магнитного поля В стремятся выстроиться по полю, но их сбивает тепловое движение. В предыдущей главе мы выяснили, что равновесие между силами магнитного поля, старающимися выстроить атомные магнитики, и действием теплового движения, стремящегося их сбить, приводит к тому, что средний магнитный момент единицы объема в направлении В оказывается равным

где под В а мы подразумеваем поле, действующее на атом, а под kТ — тепловую (больцмановскую) энергию. В теории парамагнетизма мы в качестве В а использовали само поле В, пренебрегая при этом частью поля, действующего на каждый атом со стороны соседнего. Но в случае ферромагнетиков возникает усложнение. Мы уже не можем в качестве поля В а, действующего на индивидуальный атом, брать среднее поле в железе. Вместо этого нам следует поступить так же, как это делалось в случае диэлектрика: нам нужно найти локальное поле, действующее на отдельный атом. При точном решении нам следовало бы сложить вклады всех полей от других атомов кристаллической решетки, действующих на рассматриваемый нами атом. Но подобно тому как мы поступали в случае диэлектрика, сделаем приближение, состоящее в том, что поле, действующее на атом, будет таким же, как и в маленькой сферической полости внутри материала (предполагая при этом, как и раньше, что моменты соседних атомов не изменяются из-за наличия полости).

Следуя рассуждениям гл. 11 (вып. 5), мы можем надеяться, что должна получиться формула

похожая на формулу (11.25). Но это будет неправильно. Однако мы все же можем использовать полученные там результаты, если тщательно сравним уравнения из гл. 11 с уравнениями ферромагнетизма, которые мы напишем сейчас. Сопоставим сначала соответствующие исходные уравнения. Для областей, в которых токи проводимости и заряды отсутствуют, мы имеем:

Другими словами, если уравнения ферромагнетизма записать как

то они будут похожи на уравнения электростатики.

В прошлом это чисто алгебраическое соответствие доставило нам некоторые неприятности. Многие начинали думать, что именно Н и есть магнитное поле. Но, как мы уже убедились, физически фундаментальными полями являются Е и В, а поле Н — понятие производное. Таким образом, хотя уравне ния и аналогичны, физика их совершенно различна. Однако это не может заставить нас отказаться от принципа, что одинаковые уравнения имеют одинаковые решения.

Теперь можно воспользоваться нашими предыдущими результатами о полях внутри полости различной формы в диэлектриках, которые приведены на фиг. 36.1, для нахождения поля Н. Зная Н, можно определить и В. Например, поле Н внутри иглообразной полости, параллельной М (согласно результату, приведенному в § 1), будет тем же самым, что и поле Н внутри материала:

Но поскольку в нашей полости М равна нулю, то мы получаем

С другой стороны, для дискообразной полости, перпендикулярной М,

Наконец, для сферической полости аналогия с уравнением (36.3) дала бы

Результаты для магнитного поля, как видите, отличаются от тех, которые мы имели для электрического поля.

Конечно, их можно получить и более физически, непосредственно используя уравнения Максвелла. Например, уравнение (36.34) непосредственно следует из уравнения v·B = 0. (Возьмите гауссову поверхность, которая наполовину находится в материале, а наполовину — вне его.) Подобным же образом вы можете получить уравнение (36.33), воспользовавшись контурным интегралом по пути, который туда идет по полости, а назад возвращается через материал. Физически поле в полости уменьшается благодаря поверхностным токам, определяемым как v X М. На вашу долю остается показать, что уравнение (36.35) можно получить, рассматривая эффекты поверхностных токов на границе сферической полости.

При нахождении равновесной намагниченности из уравнения (36.29) удобнее, оказывается, иметь дело с Н, поэтому мы пишем

В приближении сферической полости коэффициент λ следует взять равным 1 / 3 но, как вы увидите позже, нам придется пользоваться несколько другим его значением, а пока оставим его как подгоночный параметр. Кроме того, все поля мы возьмем в одном и том же направлении, чтобы нам не нужно было заботиться о направлении векторов. Если бы теперь мы подставили уравнение (36.36) в (36.29), то получили бы уравнение, которое связывает намагниченность М с намагничивающим полем Н:

Однако это уравнение невозможно решить точно, так что мы будем делать это графически.

Сформулируем задачу в более общей форме, записывая уравнение (36.29) в виде

где М нас — намагниченность насыщения, т. е. Nμ , а х — величина μB a /kT . Зависимость М/М нас от х показана на фиг. 36.13 (кривая а). Воспользовавшись еще уравнением (36.36) для B а, можно записать х как функцию от М:

Эта формула определяет линейную зависимость между М/М нас и х при любой величине Н. Прямая пересекается с осью х в точке х=μН/kТ, и наклон ее равен ε 0 c 2 /tT/μλM нac . Для любого частного значения Н это будет прямая, подобная прямой b на фиг. 36.13. Пересечение кривых а и b дает нам решение для М/М нас. Итак, задача решена.

Посмотрим теперь, годны ли эти решения при различных обстоятельствах. Начнем с Н=0. Здесь представляются две возможности, показанные кривыми b 1 и b 2 на фиг. 36.14. Обратите внимание, что наклон прямой (36.38) пропорционален абсолютной температуре Т. Таким образом, при высоких темпера турах получится прямая, подобная b 1 . Решением будет только М/М нас =0. Иначе говоря, когда намагничивающее поле Н равно нулю, намагниченность тоже равна нулю. При низких температурах мы получили бы линию типа b 2 и стали возможны два решения для М/М нас: одно M/M нac =0, а другое M/M нас порядка единицы. Оказывается, что только второе решение устойчиво, в чем можно убедиться, рассматривая малые вариации в окрестности указанных решений.

В соответствии с этим при достаточно низких температурах магнитные материалы должны намагничиваться спонтанно. Короче говоря, когда тепловое движение достаточно мало, то взаимодействие между атомными магнитиками заставляет их выстраиваться параллельно друг другу, получается постоянно намагниченный материал, аналогичный постоянно поляризованным сегнетоэлектрикам, о которых мы говорили в гл. 11 (вып. 5).

Если мы отправимся от высоких температур и начнем двигаться вниз, то при некой критической температуре, называемой температурой Кюри Т с, неожиданно проявляется ферромагнитное поведение. Эта температура соответствует на фиг. 36.14 линии b 3 , касательной к кривой а, наклон которой равен единице. Так что температура Кюри определяется из равенства

При желании уравнение (36.38) можно записать в более простом виде через Т с:

Что же получается для малых намагничивающих полей H? Из фиг. 36.14 нетрудно понять, что получится, если нашу прямую линию сдвинуть немного направо. В случае низкой температуры точка пересечения немного сдвинется направо по слабо наклоненной части кривой а и изменения М будут сравнительно невелики. Однако в случае высокой температуры точка пересечения побежит по крутой части кривой а и изменения М станут относительно быстрыми. Эту часть кривой мы фактически можем приближенно заменить прямой линией а с единичным наклоном и написать

Теперь можно разрешить уравнение относительно М/М нас

Мы получаем закон, несколько напоминающий закон для парамагнетизма:

Отличие состоит, в частности, в том, что мы получили намагниченность как функцию Н, с учетом взаимодействия атомных магнитиков, однако главное то, что намагниченность обратно пропорциональна разности температур Т и Т с, а не просто абсолютной температуре Т. Пренебрежение взаимодействием между соседними атомами соответствует λ= 0, что, согласно уравнению (36.39), означает Т с = 0. Результат при этом получится в точности таким же, как и в гл. 35.

Нашу теоретическую картину можно сверить с экспериментальными данными для никеля. На опыте обнаружено, что ферромагнитные свойства никеля исчезают, когда температура поднимается выше 631° К. Это значение можно сравнить со значением Т с, вычисленным из равенства (36.39). Вспоминая, что М нас = μN, мы получаем

Из плотности и атомного веса никеля находим

А вычисление μ из уравнения (36.28) и подстановка λ = 1 / 3 дает

Различие с экспериментом примерно в 2600 раз! Наша теория ферромагнетизма полностью провалилась!

Можно попытаться «подправить» нашу теоршо, как это сделал Вейсс, предположив, что по каким-то неизвестным причинам λ равно не 1 / 3 , а (2600)· 1 /з. т. е. около 900. Оказывается, что подобная величина получается и для других ферромагнитных материалов типа железа. Вернемся к уравнению (36.36) и попробуем понять, что это может означать? Мы видим, что большая величина λ, означает, что В а (локальное поле, действующее на атом) должно быть больше, много больше, чем мы думали. Фактически, записывая Н = В -M/ε o c 2 , мы получили

В соответствии с нашей первоначальной идеей, когда мы принимали λ = 1 / 3 , локальная намагниченность М уменьшает эффективное поле В а на величину — 2М/Зε 0 . Даже если бы наша модель сферической полости была не очень хороша, мы все равно ожидали бы некоторого уменьшения. Вместо того чтобы объяснить явление ферромагнетизма, мы вынуждены считать, что намагниченность увеличивает локальное поле в огромное число раз: в тысячу и даже больше. По-видимому, не существует какого-то разумного способа для создания действующего на атом поля такой ужасной величины, ни даже поля нужного знака! Ясно, что наша «магнитная» теория ферромагнетизма потерпела досадный провал. Мы вынуждены заключить, что в ферромагнетизме мы имеем дело с какими-то немагнитными взаимодействиями между вращающимися электронами соседних атомов. Это взаимодействие должно порождать у соседних спинов сильную тенденцию к выстраиванию в одном направлении. Мы увидим позднее, что это взаимодействие связано с квантовой механикой и принципом запрета Паули.

И, наконец, посмотрим, что происходит при низких температурах, когда Т<Т С. Мы видели, что даже при Н=0 в этом случае должна существовать спонтанная намагниченность, определяемая пересечением кривых а и b г на фиг. 36.14. Если мы, изменяя наклон линии b 2 ,
будем находить М для различных температур, то получим теоретическую кривую, показанную на фиг. 36.15. Для всех ферромагнитных материалов, атомные моменты которых обусловлены одним электроном, эта кривая должна быть одной и той же. Для других материалов подобные кривые могут отличаться лишь немного.

В пределе, когда Т стремится к абсолютному нулю, М стремится к М нас. При увеличении температуры намагниченность уменьшается, падая до нуля при температуре Кюри. Точками на фиг. 36.15 показаны экспериментальные данные для никеля. Они довольно хорошо ложатся на теоретическую кривую. Хотя мы и не понимаем лежащего в основе механизма, но общие свойства теории, по-видимому, все же правильны.

Но в нашей попытке понять ферромагнетизм есть еще одна неприятная несогласованность, которая должна нас заботить. Мы нашли, что выше некоторой температуры материал должен вести себя как парамагнитное вещество, намагниченность которого пропорциональна Н (или В), а ниже этой температуры должна возникать спонтанная намагниченность. Но при построении кривой намагничивания для железа мы этого как раз и не обнаружили. Железо становится постоянно намагниченным только после того, как мы его «намагнитим». А в соответствии с только что высказанными идеями оно должно намагничиваться само! Что же неверно? Оказывается, что если вы рассмотрите достаточно маленький кристалл железа или никеля, то увидите, что он и впрямь полностью намагничен! А большой кусок железа состоит из массы таких маленьких областей, или «доменов», которые намагничены в различных направлениях, так что средняя намагниченность в большом масштабе оказывается равной нулю. Однако в каждом маленьком домене железо все же намагничивает само себя, причем М приблизительно равно М нас. Как следствие этой доменной структуры свойства большого куска материала должны быть совершенно отличны от микроскопических, как это и оказывается на самом деле.